Attosecond fysikk - Attosecond physics

Høyharmonisk generasjon i krypton . Denne teknologien er en av de mest brukte teknikkene for å generere attosecond -utbrudd av lys.

Attosekundfysikk, også kjent som attofysikk, eller mer generelt attosekundvitenskap , er en gren av fysikk som omhandler fenomener i lysstoffinteraksjon der attosekund ( ^10-18 s) fotonpulser brukes til å avdekke dynamiske prosesser i materie med en tidsoppløsning uten sidestykke.

Attosekund vitenskap benytter hovedsakelig pumpe-probe spektroskopiske metoder for å undersøke den fysiske prosessen er av interesse. På grunn av kompleksiteten i dette fagfeltet krever det generelt et synergistisk samspill mellom toppmoderne eksperimentelle oppsett og avanserte teoretiske verktøy for å tolke dataene som samles inn fra attosecond-eksperimenter.

Hovedinteressene for attosekundfysikk er:

1. Atomfysikk : undersøkelse av elektronkorrelasjonseffekter , forsinkelse i fotoemisjon og ioniseringstunnel .
2. Molekylær fysikk og molekylær kjemi : elektronisk bevegelses rolle i molekylære eksiterte tilstander (f.eks. Ladningsoverføringsprosesser ), lysindusert fotofragmentering og lysinduserte elektronoverføringsprosesser .
3. Faststoffysikk : undersøkelse av exciton dynamikk i avanserte 2D materialer , petahertz ladningsbærerbevegelse i faste stoffer, ring dynamikk i ferromagnetiske materialer .

Et av hovedmålene med attosekundvitenskap er å gi avansert innsikt i kvantedynamikken til elektroner i atomer , molekyler og faste stoffer med den langsiktige utfordringen å oppnå sanntids kontroll av elektronbevegelsen i materie .

Den nåværende verdensrekorden for den korteste lyspulsen generert av menneskelig teknologi er 43 as.

Introduksjon

Fremveksten av bredbånds-titan-dopet safirbaserte (Ti: Sa) lasere (1986), chirped pulsforsterkning (CPA) (1988), spektral utvidelse av høyenergipulser (f.eks. Gassfylt hulkjernefiber via egen -fasemodulering ) (1996), speil-spredningskontrollert teknologi ( kvitrede speil ) (1994) og stabilisering av bæreromslag offset (2003) hadde muliggjort opprettelse av isolerte attosekund-lyspulser (generert av den ikke-lineære prosessen med høy -harmonikkgenerering i edel gass) (2004, 2006), som har født feltet attosekundvitenskap.

Spill media

"Elektronbevegelse" i et hydrogenatom . Perioden for denne tilstanden superposisjon (1s-2p) er rundt 400 som.

Motivasjon til attosecond fysikk

Den naturlige tidsskalaen for elektronbevegelse i atomer , molekyler og faste stoffer er attosekundet (1 som = ^10-18 s). Dette faktum er en direkte konsekvens av kvantemekanikklovene .

For enkelhets skyld, vurdere en kvantepartikkel i superposisjon mellom bakkenivå , energi og det første eksiterte nivået , av energi : ${\ displaystyle \ epsilon _ {0}}$${\ displaystyle \ epsilon _ {1}}$

${\ displaystyle | \ Psi \ rangle = c_ {g} | \ psi _ {g} \ rangle +c_ {e} | \ psi _ {e} \ rangle}$

med og valgt som kvadratrøtter av kvantesannsynligheten for å observere partikkelen i den tilsvarende tilstanden. ${\ displaystyle c_ {e}}$${\ displaystyle c_ {g}}$

${\ displaystyle | \ psi _ {g} (t) \ rangle = | 0 \ rangle e^{-{\ frac {i \ epsilon _ {0}} {\ hbar}} t} \ qquad | \ psi _ { e} (t) \ rangle = | 1 \ rangle e^{-{\ frac {i \ epsilon _ {1}} {\ hbar}} t}}$

er henholdsvis den tidsavhengige bakken og eksiterte tilstanden , med den reduserte Planck-konstanten.${\ displaystyle | 0 \ rangle}$${\ displaystyle | 1 \ rangle}$${\ displaystyle \ hbar}$

Forventningsverdien til en generisk hermitisk og symmetrisk operatør, kan skrives som en konsekvens av at tidsutviklingen til denne observerbare er: ${\ displaystyle {\ hat {P}}}$${\ displaystyle P (t) = \ langle \ Psi | {\ hat {P}} | \ Psi \ rangle}$

${\ displaystyle P (t) = | c_ {g} |^{2} \ langle 0 | {\ hat {P}} | 0 \ rangle +| c_ {e} |^{2} \ langle 1 | {\ hatt {P}} | 1 \ rangle +2c_ {e} c_ {g} \ langle 0 | {\ hat {P}} | 1 \ rangle \ cos ({\ frac {\ epsilon _ {1}-\ epsilon _ {0}} {\ hbar}} t)}$

Selv om de to første begrepene ikke er avhengig av tid, gjør det tredje i stedet. Dette skaper en dynamikk for det observerbare med en karakteristisk tid , gitt av . ${\ displaystyle P (t)}$${\ displaystyle T_ {c}}$${\ displaystyle T_ {c} = {\ frac {2 \ pi \ hbar} {\ epsilon _ {1}-\ epsilon _ {0}}}}$

Evolusjon av radial sannsynlighetstetthet for superposisjonen mellom 1s og 2p tilstand i hydrogenatomer . Fargelinjen indikerer sannsynlighetstettheten som en funksjon av radius (x-aksen), hvor man kan finne partikkelen, og tid (y-aksen).

Som en konsekvens for energinivåer i området 10 eV , som er det typiske elektroniske energiområdet i materie, ${\ displaystyle \ epsilon _ {1}-\ epsilon _ {0} \ approx}$

den karakteristiske tiden for dynamikken til enhver tilknyttet fysisk observerbar er omtrent 400 som.

For å måle tidsutviklingen må man bruke et kontrollert verktøy eller en prosess med en enda kortere tidsvarighet som kan samhandle med den dynamikken. ${\ displaystyle P (t)}$

Dette er grunnen til at attosekund-lyspulser brukes til å avsløre fysikken til ultra-raske fenomener i tidsdomenet få-femtosekund og attosekund.

Generering av attosekundpulser

For å generere en reisepuls med en ultrakort tidsvarighet, trengs to nøkkelelementer: båndbredde og sentral bølgelengde til den elektromagnetiske bølgen .

Fra Fourier -analyse , jo mer tilgjengelig spektral båndbredde for en lyspuls, jo kortere er potensielt tidens varighet.

Det er imidlertid en nedre grense for minimumsvarigheten som kan utnyttes for en gitt puls sentral bølgelengde . Denne grensen er den optiske syklusen.

Faktisk, for en puls sentrert i lavfrekvensområdet, f.eks. Infrarød (IR) 800 nm, er dens minimale tidsvarighet rundt 2,67 fs, hvor er lysets hastighet; mens for et lysfelt med sentral bølgelengde i ekstremt ultrafiolett (XUV) ved 30 nm er minimumsvarigheten rundt 100 as. ${\ displaystyle \ lambda =}$${\ displaystyle t_ {pulse} = {\ frac {\ lambda} {c}} =}$${\ displaystyle c}$${\ displaystyle \ lambda =}$${\ displaystyle t_ {puls} =}$

Dermed krever en mindre tidsvarighet bruk av kortere og mer energisk bølgelengde, til og med ned til mykt røntgen (SXR) -området.

Av denne grunn er standardteknikker for å lage attosekund-lyspulser basert på strålingskilder med brede spektrale båndbredder og sentral bølgelengde plassert i XUV-SXR-området.

De vanligste kildene som passer til disse kravene er oppsett av frielektronlasere (FEL) og generasjoner med høy harmonisk generasjon (HHG) .

Fysiske observerbare og attosecond eksperimenter

Når en attosekund -lyskilde er tilgjengelig, må man drive pulsen mot prøven av interesse og deretter måle dens dynamikk.

De mest egnede eksperimentelle observerbare for å analysere elektrondynamikken i materie er:

• Vinkelasymmetri i hastighetsfordelingen av molekylært fotofragment .
• Kvantumutbytte av molekylære fotofragmenter.
• XUV-SXR spektrum forbigående absorpsjon .
• XUV-SXR spektrum forbigående reflektivitet.
• Foto-elektron kinetisk energifordeling .

Spill media

Pumpesondeteknikker brukes til å avbilde ultra-raske prosesser som forekommer i materie.

Den generelle strategi er å anvende en pumpe-probe ordningen for å "image" gjennom en av de nevnte målbare parametere de ultrarask dynamikk som forekommer i materialet som undersøkes.

Få-femtosekund IR-XUV/SXR attosekund-puls-pumpe-sondeksperimenter

Som et eksempel, i en typisk pumpe-sonde forsøksapparat, en attosekund (ven--SXR) puls og en intens ( W / cm ² ) med lav frekvens infrarød puls med en varighet av noen få til flere titalls femtoseconds er kolineært på fokusert på studert prøve. ${\ displaystyle 10^{11} -10^{14}}$

På dette tidspunktet, ved å variere forsinkelsen til attosekundpulsen, som kan være pumpe/sonde avhengig av eksperimentet, med hensyn til IR -pulsen (sonde/pumpe), registreres ønsket fysisk observerbar.

Den påfølgende utfordringen er å tolke de innsamlede dataene og hente grunnleggende informasjon om den skjulte dynamikken og kvanteprosessene som forekommer i utvalget. Dette kan oppnås med avanserte teoretiske verktøy og numeriske beregninger.

Ved å utnytte denne eksperimentelle ordningen kan flere typer dynamikk utforskes i atomer, molekyler og faste stoffer; typisk lysindusert dynamikk og utenfor-likevektsopphissede tilstander innen attosekund-tidsoppløsning.

Kvantemekanikkfundamenter

Attosekund fysikk vanligvis dreier seg om ikke-relativistiske bundne partikler og benytter elektromagnetiske felt med en moderat høy intensitet ( W / cm ² ). ${\ displaystyle 10^{11} -10^{14}}$

Dette faktum gjør det mulig å sette opp en diskusjon i et ikke-relativistisk og semiklassisk kvantemekanisk miljø for lys-materie-interaksjon.

Atomer

Oppløsning av tidsavhengig Schrödinger -ligning i et elektromagnetisk felt

Tidsutviklingen av en enkelt elektronisk bølgefunksjon i et atom, er beskrevet av Schrödinger -ligningen (i atomenheter ): ${\ displaystyle | \ psi (t) \ rangle}$

${\ displaystyle {\ hat {H}} | \ psi (t) \ rangle = i {\ dfrac {\ partial} {\ partiell t}} | \ psi (t) \ rangle \ quad (1.0)}$

hvor lysstoff-interaksjonen Hamiltonian , kan uttrykkes i lengdemåleren , innenfor dipol-tilnærmingen, som: ${\ displaystyle {\ hat {H}}}$

${\ displaystyle {\ hat {H}} = {\ frac {1} {2}} {\ hat {\ textbf {p}}}^{2}+V_ {C}+{\ hat {\ textbf {r }}} \ cdot {\ textbf {E}} (t)}$

hvor er Coulomb -potensialet til atomarten vurdert; er henholdsvis momentum og posisjonsoperatør; og er det totale elektriske feltet evaluert i nabo til atom. ${\ displaystyle V_ {C}}$${\ displaystyle {\ hat {\ textbf {p}}}, {\ hat {\ textbf {r}}}}$${\ displaystyle {\ textbf {E}} (t)}$

Den formelle løsningen av Schrödinger -ligningen er gitt av propagatorformalismen :

${\ displaystyle | \ psi (t) \ rangle = e^{-i \ int _ {t_ {0}}^{t} {\ hat {H}} dt '} | \ psi (t_ {0}) \ rangle \ qquad (1.1)}$

hvor , er den elektronbølgefunksjonen ved tidspunktet . ${\ displaystyle | \ psi (t_ {0}) \ rangle}$ ${\ displaystyle t = t_ {0}}$

Denne eksakte løsningen kan ikke brukes til nesten alle praktiske formål.

Imidlertid kan det bevises ved bruk av Dysons ligninger at den forrige løsningen også kan skrives som:

${\ displaystyle | \ psi (t) \ rangle = -i \ int _ {t_ {0}}^{t} dt '{\ Big [} e^{-i \ int _ {t'}^{t} {\ hat {H}} (t '') dt ''} {\ hat {H}} _ {I} (t ') e^{-i \ int _ {t_ {0}}^{t'} {\ hat {H}} _ {0} (t '') dt ''} | \ psi (t_ {0}) \ rangle {\ Big]}+e^{-i \ int _ {t_ {0} }^{t} {\ hat {H}} _ {0} (t '') dt ''} | \ psi (t_ {0}) \ rangle \ qquad (1.2)}$

hvor,

${\ displaystyle {\ hat {H}} _ {0} = {\ frac {1} {2}} {\ hat {\ textbf {p}}}^{2}+V_ {C}}$er den begrensede Hamiltonian og er samspillet Hamiltonian. ${\ displaystyle {\ hat {H}} _ {I} = {\ hat {\ textbf {r}}} \ cdot {\ textbf {E}} (t)}$

Den formelle løsningen av Eq. , som tidligere bare ble skrevet som Eq. , kan nå betraktes i Eq. som en superposisjon av forskjellige kvantebaner (eller kvantebaner) , hver av dem med en særegen interaksjonstid med det elektriske feltet. ${\ displaystyle (1.0)}$${\ displaystyle (1.1)}$${\ displaystyle (1.2)}$${\ displaystyle t '}$

Med andre ord er hver kvantebane preget av tre trinn:

1. En innledende utvikling uten det elektromagnetiske feltet . Dette er beskrevet av venstre sideterm i integralet.${\ displaystyle {\ hat {H}} _ {0}}$
2. Deretter et "spark" fra det elektromagnetiske feltet , som "eksiterer" elektronet. Denne hendelsen skjer på et vilkårlig tidspunkt som uni-vokalt preger kvantebanen .${\ displaystyle {\ hat {H}} _ {I} (t ')}$${\ displaystyle t '}$
3. En siste evolusjon drevet av både feltet og Coulomb -potensialet , gitt av .${\ displaystyle {\ hat {H}}}$

Parallelt har du også en kvantebane som ikke oppfatter feltet i det hele tatt, denne banen er indikert med høyre sideterm i ekv. . ${\ displaystyle (1.2)}$

Denne prosessen er helt tid-reversibel , dvs. kan også forekomme i motsatt rekkefølge.

Ligningen er ikke enkel å håndtere. Fysikere bruker det imidlertid som utgangspunkt for numerisk beregning, mer avansert diskusjon eller flere tilnærminger. ${\ displaystyle (1.2)}$

For sterke feltinteraksjonsproblemer, hvor ionisering kan forekomme, kan man tenke seg å projisere ekv. i en viss kontinuumstilstand ( ubegrenset eller fri tilstand ) , med momentum , slik at: ${\ displaystyle (1.2)}$${\ displaystyle | {\ textbf {p}} \ rangle}$ ${\ displaystyle {\ textbf {p}}}$

${\ displaystyle c _ {\ textbf {p}} (t) = \ langle {\ textbf {p}} | \ psi (t) \ rangle = -i \ int _ {t_ {0}}^{t} dt ' \ langle {\ textbf {p}} | e^{-i \ int _ {t '}^{t} {\ hat {H}} (t' ') dt' '} {\ hat {H}} _ {I} (t ') e^{-i \ int _ {t_ {0}}^{t'} {\ hat {H}} _ {0} (t '') dt ''} | {\ psi (t_ {0})} \ rangle +\ langle {\ textbf {p}} | e^{-i \ int _ {t_ {0}}^{t} {\ hat {H}} _ {0} ( t '') dt ''} | \ psi (t_ {0}) \ rangle \ quad (1.3)}$

${\ displaystyle | c _ {\ textbf {p}} (t) |^{2}}$er sannsynlighetsamplituden for å finne på et bestemt tidspunkt , sier elektronen i kontinuumet . ${\ displaystyle t}$${\ displaystyle | {\ textbf {p}} \ rangle}$

Hvis denne sannsynlighetsamplituden er større enn null, er elektronet foto-ionisert .

For de fleste søknader blir det andre uttrykket i ikke vurdert, og bare det første brukes i diskusjoner, derfor: ${\ displaystyle (1.3)}$

${\ displaystyle a _ {\ textbf {p}} (t) =-i \ int _ {t_ {0}}^{t} dt '\ langle {\ textbf {p}} | e^{-i \ int _ {t '}^{t} {\ hat {H}} (t' ') dt' '} {\ hat {H}} _ {I} (t') e^{-i \ int _ {t_ { 0}}^{t '} {\ hat {H}} _ {0} (t' ') dt' '} | {\ psi (t_ {0})} \ rangle \ quad (1.4)}$

Ligning er også kjent som tids reversert S-matriseamplitude, og det gir sannsynligheten for foto-ionisering av et generisk tidsvarierende elektrisk felt. ${\ displaystyle (1.4)}$

Strong field approximation (SFA)

Strong field approximation (SFA), eller Keldysh-Faisal-Reiss-teorien er en fysisk modell, startet i 1964 av den russiske fysikeren Keldysh, brukes for tiden til å beskrive atferd (og molekyler) i intense laserfelt.

SFA er startteorien for å diskutere både høyharmonisk generasjon og attosekund pumpesonde-interaksjon med atomer.

Hovedantagelsen som er gjort i SFA er at fri-elektron-dynamikken domineres av laserfeltet, mens Coulomb-potensialet blir sett på som en ubetydelig forstyrrelse.

Dette faktum omformer ligning til: ${\ displaystyle (1.4)}$

${\ displaystyle a _ {\ textbf {p}}^{SFA} (t) =-i \ int _ {t_ {0}}^{t} dt '\ langle {\ textbf {p}} | e^{- i \ int _ {t '}^{t} {\ hat {H}} _ {V} (t' ') dt' '} {\ hat {H}} _ {I} (t') e^{ -i \ int _ {t_ {0}}^{t '} {\ hat {H}} _ {0} (t' ') dt' '} | {\ psi (t_ {0})} \ rangle \ firkant (1.4)}$

hvor, er den Volkov Hamilton, her uttrykt for enkelhets skyld i hastighetsmåleren, med , den elektromagnetiske vektorpotensialet . ${\ displaystyle {\ hat {H}} _ {V} = {\ frac {1} {2}} ({\ hat {\ textbf {p}}}+{\ textbf {A}} (t))^ {2}}$${\ displaystyle {\ textbf {A}} (t)}$${\ displaystyle {\ textbf {E}} (t) =-{\ frac {\ partiell {\ textbf {A}} (t)} {\ delvis t}}}$

På dette tidspunktet, for å holde diskusjonen på sitt grunnleggende nivå, kan vi vurdere et atom med et enkelt energinivå , ioniseringsenergi og befolket av et enkelt elektron (enkelt aktiv elektron tilnærming). ${\ displaystyle | 0 \ rangle}$ ${\ displaystyle I_ {P}}$

Vi kan betrakte starttiden for bølgefunksjonsdynamikken som , og vi kan anta at elektronen i utgangspunktet er i atomgrunntilstanden . ${\ displaystyle t_ {0} =-\ infty}$${\ displaystyle | 0 \ rangle}$

Så det,

${\ displaystyle {\ hat {H}} _ {0} | 0 \ rangle = -I_ {P} | 0 \ rangle}$ og ${\ displaystyle | \ psi (t) \ rangle = e^{-i \ int _ {-\ infty}^{t '} {\ hat {H}} _ {0} dt} | 0 \ rangle = e^ {I_ {P} t '} | 0 \ rangle}$

Videre kan vi betrakte kontinuum tilstander som plane bølgefunksjoner tilstand , . ${\ displaystyle \ langle {\ textbf {r}} | {\ textbf {p}} \ rangle = (2 \ pi)^{-{\ frac {3} {2}}} e^{i {\ textbf { p}} \ cdot {\ textbf {r}}}}$

Dette er en ganske forenklet antagelse, et mer fornuftig valg ville ha vært å bruke som kontinuumstilstand de eksakte atomspredningstilstandene.

Tidsutviklingen av enkle planbølgetilstander med Volkov Hamiltonian er gitt av:

${\ displaystyle \ langle {\ textbf {p}} | e^{-i \ int _ {t '}^{t} {\ hat {H}} _ {V} (t' ') dt' '} = \ langle {\ textbf {p}}+{\ textbf {A}} (t) | e^{-i \ int _ {t '}^{t} ({\ textbf {p}}+{\ textbf { A}} (t ''))^{2} dt ''}}$

her for konsistens med Eq. utviklingen har allerede blitt riktig konvertert til lengdemåleren. ${\ displaystyle (1.4)}$

Som en konsekvens uttrykkes den endelige momentumfordelingen av et enkelt elektron i et atom på ett nivå, med ioniseringspotensial , som: ${\ displaystyle I_ {P}}$

${\ displaystyle a _ {\ textbf {p}} (t)^{SFA} =-i \ int _ {-\ infty}^{t} {\ textbf {E}} (t ') \ cdot {\ textbf { d}} [{\ textbf {p}}+{\ textbf {A}} (t ')] e^{+i (I_ {P} t'-S (t, t'))} dt '\ quad (1.5)}$

hvor,

${\ displaystyle {\ textbf {d}} [{\ textbf {p}}+{\ textbf {A}} (t ')] = \ langle {\ textbf {p}}+{\ textbf {A}} ( t ') | {\ hat {\ textbf {r}}} | 0 \ rangle}$

er dipolforventningsverdien (eller overgangsdipolmomentet) , og

${\ displaystyle S (t, t ') = \ int _ {t'}^{t} {\ frac {1} {2}} ({\ textbf {p}}+{\ textbf {A}} (t ''))^{2} dt ''}$

er den semiklassiske handlingen .

Resultatet av Eq. er det grunnleggende verktøyet for å forstå fenomener som :${\ displaystyle (1.5)}$

• Den høyharmoniske generasjonsprosessen , som vanligvis er et resultat av sterk feltinteraksjon av edelgasser med en intens lavfrekvent puls ,
• Attosekund pumpesonde eksperimenterer med enkle atomer.
• Debatten om tunneltid .

Svake Attosekund-puls-sterke-IR-felt-atomer-interaksjoner

Attosekund pumpesondeeksperimenter med enkle atomer er et grunnleggende verktøy for å måle varigheten av en attosekundpuls og for å utforske flere kvanteegenskaper for materie.

Skjema for et sterkt IR -felt og en forsinket attosekund XUV -puls som interagerer med et enkelt elektron i et atom på ett nivå . XUV kan ionisere elektronet, som "hopper" i kontinuumet ved direkte ionisering (blå bane i figuren). IR-pulsen, senere, "streker" opp og ned i energi foto-elektronet. Etter samspillet har elektronen sluttenergi som senere kan detekteres og måles (f.eks. Apparat for flytur ). Multifotonioniseringsprosessen (rød bane i figuren) er også mulig, men siden den er relevant i forskjellige energiske regioner, kan den ignoreres.

Denne typen eksperimenter kan enkelt beskrives innenfor sterk felttilnærming ved å utnytte resultatene av ekv. , som diskutert nedenfor. ${\ displaystyle (1.5)}$

Som en enkel modell kan du vurdere samspillet mellom et enkelt aktivt elektron i et atom på ett nivå og to felt: en intens femtosekund infrarød (IR) puls ( , ${\ displaystyle ({\ textbf {E}} _ {IR} (t), {\ textbf {A}} _ {IR} (t))}$

og en svak attosekundpuls (sentrert i den ekstreme ultrafiolette (XUV) regionen) . ${\ displaystyle ({\ textbf {E}} _ {XUV} (t), {\ textbf {A}} _ {XUV} (t))}$

Deretter resulterer det i å erstatte disse feltene med det${\ displaystyle (1.5)}$${\ displaystyle a _ {\ textbf {p}} (t) =-i \ int _ {-\ infty}^{t} ({\ textbf {E}} _ {XUV} (t ')+{\ textbf { E}} _ {IR} (t ')) \ cdot {\ textbf {d}} [{\ textbf {p}}+{\ textbf {A}} _ {XUV} (t')+{\ textbf { A}} _ {IR} (t ')] e^{+i (I_ {P} t'-S (t, t'))} dt '\ quad (1.6)}$

med . ${\ displaystyle S (t, t ') = \ int _ {t'}^{t} {\ frac {1} {2}} ({\ textbf {p}}+{\ textbf {A}} _ { IR} (t '')+{\ textbf {A}} _ {XUV} (t ''))^{2} dt ''}$

På dette tidspunktet kan vi dele ligning. i to bidrag: henholdsvis direkte ionisering og sterk feltionisering ( flerfotonregime ). ${\ displaystyle (1.6)}$

Vanligvis er disse to begrepene relevante i forskjellige energiske regioner i kontinuumet.

Følgelig blir den sistnevnte prosessen sett bort fra den typiske eksperimentelle tilstanden, og bare direkte ionisering fra attosekundpulsen blir vurdert.

Siden attosekundpulsen er svakere enn den infrarøde, holder den . Dermed blir det vanligvis neglisjert i Eq. . ${\ displaystyle {\ textbf {A}} _ {IR} (t) >> {\ textbf {A}} _ {XUV} (t)}$${\ displaystyle {\ textbf {A}} _ {XUV} (t)}$${\ displaystyle (1.6)}$

I tillegg til det, kan vi omskrive attosekund pulsen som en forsinket funksjon med hensyn til IR-feltet . ${\ displaystyle [{\ textbf {A}} _ {IR} (t), {\ textbf {E}} _ {XUV} (t- \ tau)]}$

Derfor er sannsynlighetsfordelingen for å finne et elektron ionisert i kontinuum med momentum , etter at interaksjonen har skjedd (at ), i en pumpesondeeksperiment, ${\ displaystyle {\ textbf {p}}}$${\ displaystyle t = \ infty}$

med en intens IR-puls og en forsinket attosekund XUV-puls, er gitt av:

${\ displaystyle a _ {\ textbf {p}} (\ tau) =-i \ int _ {-\ infty}^{\ infty} {\ textbf {E}} _ {XUV} (t- \ tau) \ cdot {\ textbf {d}} [{\ textbf {p}}+{\ textbf {A}} _ {IR} (t)] e^{+i (I_ {P} tS (t))} dt \ quad (1.7)}$

med ${\ displaystyle S (t) = {\ frac {1} {2}} | {\ textbf {p}} |^{2} t+\ int _ {t}^{\ infty} ({\ textbf {p} } \ cdot {\ textbf {A}} _ {IR} (t ')+{\ frac {1} {2}} | {\ textbf {A}} _ {IR} (t') |^{2} ) dt '}$

Ligning beskriver foto-ioniseringsfenomenet tofarget interaksjon (XUV-IR) med et atom på ett nivå og et enkelt aktivt elektron. ${\ displaystyle (1.7)}$

Dette særegne resultatet kan betraktes som en kvanteinterferenseprosess mellom alle mulige ioniseringsbaner, startet av en forsinket XUV attosekundpuls, med en følgende bevegelse i kontinuumtilstandene drevet av et sterkt IR -felt.

Den resulterende 2D-foto-elektron ( momentum , eller ekvivalent energi , vs forsinkelse) distribusjon kalles streaking trace.

Attosecond teknikker

Her er listet opp og diskutert noen av de vanligste teknikkene og tilnærmingene som forfølges i attosecond forskningssentre.

Attosekund-metrologi med foto-elektron-spektroskopi (FROG-CRAB)

Simulering av et streakspor i Neon. Attosekundpulsvarigheten er 350 som, med sentral bølgelengde ved de 33 harmoniske av en 800 nm laser. 800 nm -pulsen, som har rollen som å strekke opp og ned av fotoelektronsporet, har en varighet på 7 fs med en toppintensitet på 5 TW/cm ² .

En daglig utfordring innen attosekundvitenskap er å karakterisere de timelige eiendommene til attosekundpulsene som brukes i alle pumpesondeeksperimenter med atomer, molekyler eller faste stoffer.

Den mest brukte teknikken er basert på den frekvensoppløste optiske gating for en fullstendig rekonstruksjon av attosecond bursts (FROG-CRAB).

Den største fordelen med denne teknikken er at den tillater å utnytte den bekreftede FROG- teknikken, utviklet i 1991 for pikosekund-femtosekund-pulskarakterisering, til attosekundfeltet.

CRAB er en forlengelse av FROG, og den er basert på den samme ideen for feltrekonstruksjonen.

Med andre ord, FROG-CRAB er basert på konvertering av en attosekundpuls til en elektronbølgepakke som frigjøres i kontinuum ved atomfoto-ionisering, som allerede beskrevet med ekv. . ${\ displaystyle (1.7)}$

Rollen til den lavfrekvente drivende laserpulsen (f.eks. Infrarød puls) er å oppføre seg som port for tidsmåling.

Ved å utforske forskjellige forsinkelser mellom lavfrekvensen og attosekundpulsen kan du få et streakspor (eller streakspektrogram).

Dette 2D- spektrogrammet blir senere analysert av en rekonstruksjonsalgoritme med målet om å hente både attosekundpulsen og IR-pulsen, uten behov for forkunnskaper om noen av dem.

Imidlertid, som Eq. nøyaktig, er de indre grensene for denne teknikken kunnskapen om atomdipolens eiendommer, spesielt om atomdipolkvantfasen . ${\ displaystyle (1.7)}$

Rekonstruksjonen av både lavfrekvensfeltet og attosekundpulsen fra et streakspor oppnås vanligvis gjennom iterative algoritmer, for eksempel:

• Hovedkomponent generalisert projeksjonsalgoritme (PCGPA).
• Volkov transformerer generalisert projiseringsalgoritme (VTGPA).
• utvidet ptykografisk iterativ motor (ePIE).

Se også

• Høy harmonisk generasjon
• Femtokjemi
• Femtoteknologi
• Ultralydpuls
• Kvittet pulsforsterkning
• Free-elektron laser

Referanser

Videre lesning

Eksterne linker

Attosecond grupper i verden

• Max Planck Institute of Quantum Optics, München
• Lunds universitet
• ELI-ALPS Szeged
• Universitetet i Stanford
• Politecnico Milano
• CEA Paris
• Max Born Institute, Berlin
• Universitetet i Freiburg
• JAS Lab Ottawa
• Imperial College London
• CFEL Hamburg
• ICFO Barcelona
• OSU Columbus
• ETH Zürich
• FORTH Heraklion
• Griffith University, Queensland
• Weizmann institutt for vitenskap, Tel Aviv
• RIKEN Tokyo
• Heidelberg
• Universitetet i Jena
• Riyadh
• ETH Zürich